Физика полупроводниковых наноструктур. Борисенко С.И. - 61 стр.

UptoLike

ВУЗ: 

ТПУ | Томск

Составители: 

Рубрика: 

где
yx
τ=τ=τ
⊥
. При этом скалярное значение удельной проводимости
принимает известный выражение
*m
ne
qn
s
2
syyxx
⊥
⊥⊥
τ
=µ=σ=σ=σ
, (5.8)
где n
S
– поверхностная концентрация (3.10);
⊥
µ
– подвижность;
*m
–
эффективная масса носителей заряда двумерного газа в КЯ;
⊥
τ
–
усредненное по энергии носителей заряда время релаксации, выражение
для которого с учетом (2.8) и (3.7) имеет следующий вид
( )
dEEE
E
f
n
0
0
s
s
⊥
∞
⊥
τ
∂
∂
−
ρ
=τ
∫
. (5.9)
Как известно, в объемных полупроводниках в приближении упруго-
го рассеяния зависимость времени релаксации
3
τ
от энергии и темпера-
туры для основных механизмов носит степенной характер [16]–
( ) ( )
α
β
γ=τ
ETkE
033
. (5.10)
Изменение энергетического спектра и плотности состояний за счет раз-
мерного квантования для двумерного газа носителей заряда приводит к
следующей формуле [13]
, (5.11)
где γ – численный множитель порядка единицы, a – ширина КЯ. С уче-
том (5.10) и (5.11) зависимость двумерного времени релаксации от энер-
гии и температуры принимает следующий вид
( )
2
1
ETk
0
+α
β
⊥⊥
γ=τ
. (5.12)
Для невырожденного двумерного газа при заданной температуре
среднее значение двумерного волнового вектора
Tk*m2k
0
=
⊥
,
где
Tk
0
– среднее значение тепловой энергии носителей заряда. В одно-
подзонном приближении среднее значение энергии должно быть много
меньше зазора между подзонами, т.е.
222
0
a*m2Tk
π< <
. С учетом
выше сказанного, из формулы (5.11) следует, что
3
τ<τ
⊥
. Т.е. при про-
чих равных условиях наличие размерного квантования приводит к
61

Страницы